Файл: Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 10.04.2024
Просмотров: 207
Скачиваний: 3
254 Глава 10. Полупроводниковые лазеры
изменения коэффициента отражения граней резонатора Фабри — Перо можно оптимизировать характеристики лазера.
Другая рабочая характеристика полупроводникового лазе ра — это его способность работать в непрерывном режиме. Здесь ограничения обусловлены ростом температуры активной области во время работы. Рост температуры определяется величиной рас сеянной внутри прибора мощности Р d и тепловым сопротивлением
Ф и г . 10.12. Зависимость мощности вынужденного излучения па единицу ширины лазерного диода от коэффициента отражения при различных значе ниях длины резонатора (работа в импульсном режиме) [18].
Использовались следующие экспериментальные данные для лазеров из GaAs пші 77 К- а = 15 см-1, (3 = 2,5-10-= см/А, 3 ' = 1 , 5 В .
прибора. Типичное значение теплового сопротивления Q около 30 Вт оно может быть определено по энергетическому сдвигу
полосы излучения с температурой. Прирост температуры лазера записывается в виде
ДГ = Q [/У, (1 — ЛвхД-г-Рг], |
(10.10) |
тогда как пороговый, ток дается выражением
т т |
Т + АТ |
_ |
(10.11) |
I — І 0exp —^ — . |
|||
Решение системы уравнений (10.10) и (10.11) дает область токов
и температур, при которых возможен непрерывный режим работы [г9] *).
Еще одним фактором, определяющим работу прибора, является легирование полупроводника. Так, если стремиться к максималь ной внешней квантовой эффективности, необходимо контролиро вать концентрацию доноров и акцепторов. В то время как кон-
х) При решении этой задачи в работе [19] вместо формулы (10.11) исполь- зовалась аппроксимация / = /„ [! - ) - (Д Г/0)]3.
§ 5. Оптимальная конструкция инжещионного лазера |
255 |
цеитрация акцепторов не является критической при значениях, меньших 2 -ІО19 см-3 (фиг. 10.13), для концентрации доноров,
•О. |
з |
---- ГТ" |
|
1 |
— ГТ- |
1 |
— |
— г |
• |
|
• |
Ч |
• • |
4 |
|
||
§ |
^ |
|
|
|
|
|||
77 |
к |
|
• |
|
||||
С5 |
|
|
|
|
• |
|
||
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
I |
1 |
|
|
|
|
|
|
|
| |
0 ,8 |
|
|
|
|
|
|
|
|°,5 |
|
|
|
|
|
|
|
|
S' 0-4 |
|
|
|
|
о о |
О |
|
|
*°,3 |
|
|
|
б |
|
|
||
а: о,2 |
|
|
|
|
О |
|
||
|
|
|
|
|
|
|||
з |
|
|
|
|
|
|
о |
|
О) |
|
|
|
|
|
|
|
|
*5 °>' |
__ 1__L_ |
1 |
—I 1 . ___1_ |
1 1 |
1 |
|||
|
ІО" |
2 |
5 |
ІО1* |
2 |
ю™ |
|
5 юг<> |
Концент рация акцепторов, см.-3
Ф и г. 10.13. Внешняя квантовая эффективность спонтанного излучения диодов из GaAs при 77 и 300 К в зависимости от концентрации акцепторов в верхнем эпитаксиальном слое p-типа проводимости [20].
Концентрация доноров в лежащем ниже эпитаксиальном слое: 5 • ІО17 см-3.
Фи г . 10.14. Внешняя квантовая эффективность спонтанного излучения диодов из GaAs при 77 и 300 К в зависимости от концентрации доноров в верхнем эпитаксиальном слое п-типа проводимости [20].
Концентрация акцепторов в лежащем ниже эпитаксиальном слое: і-Ю 1® см-3.
по-видимому, требуется оптимальная величина в интервале от 1 до 2 -ІО18 см-3 (фиг. 10.14) [20]. Предполагается, что уменьшение
256 |
Глава 10. Полупроводниковые лазеры |
внешней квантовой эффективности при концентрации доноров, большей чем 2 -ІО18 см“3, обусловлено образованием преципитатов селена н теллура [21].
Ф и г . 10.15. Зависимость полуширины линии спонтанного излучения и энер гии излучаемых фотонов от уровня легирования примесям п- и р-типа
проводимости [22].
\
Из фиг. 10.15 видно, что от уровня легирования зависит шири на спонтанной полосы и энергетическое положение ее максимума; кроме того, легирование влияет на волноводные свойства актив ной области.
§ 6. ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ
Магнитное поле вызывает расщепление разрешенных энерге тических зон на подзоны Ландау. Расщепление Ландау приводит к конденсации разрешенных состояний зоны внутри узких полос, как показано на фиг. 10.16 для случая InSb, где излучательная рекомбинация обусловлена, по-видимому, переходами «зона — зона». В результате этого ширина спонтанной полосы излучения уменьшается, что может приводить к значительному снижению
§ 6. Влияние магнитного поля |
257 |
порога генерации (фиг. 10.17,а). Так как магнитное поле смещает квантованные состояния в глубину разрешенной зоны, максимум (или максимумы) спектра излу чения смещается с увеличением магнитного поля в область боль ших энергий (фиг. 10.17,6).
Однако в InAs влияние маг нитного поля оказывается ощу-
Ф и г. 10.16. Влияние сильного ма гнитного поля на распределение раз решенных состояний в InSb (рас щепление Ландау).
Л и Б — две серии радиационных пере ходов. QFLE — квазиуровень Ферми для электронов; QFL1I — квазнуровень Ферми для дырок.
тимым только в том случае, когда это поле направлено перпендику лярно току. Как видно из фиг. 10.18, поперечное магнитное поле
Ф и г. 10.17. а — влияние продольного магнитного поля на порог генера ции в диодах пз InSb; б — энергетическое положение максимумов спонтан
ного и когерентного излучения в зависимости от магнитного поля [23].
А и Б — две линии когерентного излучения, В — спонтанное излучение.
приводит к уменьшению порогового тока. Такое поведение объ ясняется уменьшением толщины d активного слоя [см. формулу (9.13)]; уменьшение обусловлено закручиванием носителей тока
17-01085
258 |
Глава 10. Полупроводниковые лазеры. |
Ф п г. 10.18. Изменение порогового тока с ростом магнитного поля в, лазе рах из InAs при 2 К [24].
в плоскости, перпендикулярной полю, что приводит к ограничению области диффузии инжектированных носителей и удержанию их вблизи р — гс-перехода.
§ 7. ВЛИЯНИЕ ДАВЛЕНИЯ
Гидростатическое давление вызывает изменение ширины за прещенной зоны полупроводника и соответствующее изменение спектра излучения. В GaAs ширина запрещенной зоны растет с давлением со скоростью 1,1 *10—5 эВ/бар, тогда как скорости изменения длины резонатора и показателя преломления равны
соответственно
(dlldP)H= — 0,44-10-« бар"1
и
[d(ln?г/йР)]77к = 2,4• 10 6 бар 1 [25].
В пределах указанных ограничений рост и ослабление опреде ленных мод лазерного излучения определяются как зависимостью спектра излучения от давления, так и разрешенными модами резо натора, также зависящими от давления.
В халькогенидах свинца, однако, гидростатическое давление вызывает сужение ширины запрещенной зоны. Исследования инжекционных лазеров на PbSe показывают, что основная мода излучения смещается в область меньших энергий с увеличением давления со скоростью —8 ,5 -10_0 эВ/бар (фиг. 10.19) [26].
Одноосное сжатие, которое легче осуществить, чем гидростати ческое, может вызывать уменьшение пороговой плотности тока [27], однако величина смещения спектра излучения может расти, уменьшаться или проходить через максимум с ростом давления (фиг. 10.20) [28].
- 7,5
---- 1---- |
---- 1---- |
---- 1 |
____ I |
i |
0 |
2000 |
4000 |
6000 |
8000 |
|
Давление, бар |
|
|
|
Ф и г. 10.19. Изменение |
энергии |
основной моды излучения с давлением |
||
в лазерных диодах из PbSe при |
77 К [26]. |
|
|
|
Ф и г. 10.20. Величина смещения максимума спонтанного излучения при одноосном сжатии для трех различных диодов [28].
1 7 *
260 |
Глава 10. Полупроводниковые лазеры |
Задача 1. Покажите, что в резонаторе Фабрп — Перо длиной L рас
стояние между модами описывается выражением
2L !'«(£■) + |
I |
Задача^ 2. При анализе температурной зависпмостп пороговой плотности тока / Xh ооычно предполагается, что а в формуле (9.15) представляет собой
главным ооразом потери на свободных носителях в активной области. Являет ся ли это предположение достаточно ооосиоваииым? Начертите диаграмму лазерного диода, показывающую распределение поля пзлучешш в активной
ппассивной областях, и обсудите ваш ответ с учетом проникновения поля
впассивные ооластп. Используйте пдею, выраженную в формуле (6.21).
|
|
|
|
|
|
|
ЛИТЕРАТУРА |
|
|
||
1. |
Nathan М. /., Fowler А. В ., Burns G., Phys. Rev. Lett., 11, 152 (1963) |
||||||||||
2. |
Lajf R. A ., Diunke W. P., Dill F. II., /г ., Burns G., |
IBM, Journ. Res. |
|||||||||
3. |
and Devel., 7, 63 (1963). |
|
|
|
|
? |
|||||
Ashkin A ., Gershenzon M ., Journ. Appl. Phys., 34, 2116 (1963) |
|||||||||||
4. |
Kressel II., Nelson II., RCA Review, 30, 106 (1969); |
|
|||||||||
5. |
Kressel H., Nelson II., Hawrylo F. Z., |
Journ. Appl. Phys., 41, 2019 (1970) |
|||||||||
Alferov Zh. I., Bull. Am. Phys. Soc., 14, 875 (1969). |
3204 (1963). |
||||||||||
6. |
Fenner |
G. E., Kingsley J. |
D., Journ. |
Appl. |
Phys., 34, |
||||||
7. |
Panish M. B .4 Ilayashi |
Sumski 5., |
IEEE |
Journ. Quantum Electronics, |
|||||||
|
o, |
210 |
|
(1969); |
|
|
|
|
IEEE |
Journ. Quantum Electronics, |
|
|
Hayashi |
I ., Panish M. B., Foy P., |
|||||||||
8. |
o, |
211 |
|
(1969). |
|
|
|
Journ. Appl. Phys., |
37, 2596 (19661. |
||
Abrahams M. S., Pankove |
J. I., |
||||||||||
9. |
Deutsch C., Phys. Lett., 24A, |
|
467 |
(1964). |
2746 (19631 |
||||||
10. |
Engeier W. E., Garfinkel M., Journ. |
Appl. |
Phys., 34, |
||||||||
11. |
Stern F., Phys. Rev., 148, 186 (1966). |
|
|
||||||||
12. |
Pankove J. I., IEEE J. Quantum Electronics, 4, 119 (1968). |
||||||||||
13. |
Басов I I . Г., Грасюк A . 3., Ефимков В . Ф., Зубарев I I . Г., К атулии В . А., |
||||||||||
|
Попов ІО. М ., Journ. Phys. Soc. (Japan), |
21, Suppl. 277 (1966). |
|||||||||
1-i. Kressel H., Mierop |
H., Journ. Appl. Phys., |
38, 5419 (1967). |
|||||||||
|
5 7 Г |
в |
^ |
31^(1969) |
^ |
’ ^Г0С' |
|
57, 25 (1969). [См. перевод; ТИИЭР, |
|||
16. |
Cheroff |
G., Stern F., |
Triebwasser |
S., |
Appl. Phys. Lett., 2, 173 (1963). |
||||||
17. |
Biard J. |
R., Carr |
W. |
N., |
Reed |
B. S., Trans. AIME, 230, 286 (1964). |
|||||
18.Pilkuhn M. H., Guettler G. T., IEEE Journ. Quantum Electronics, 4, 132
(1968).
19.Gooch C. 7f.,.IEEE, Journ. Quantum Electronics, 4, 140 (1968).
20.Nuese C. J ., Tietjen J. J., Gannon J. J., Gossenberger II. F., Trans MS
AIME, 242, 400 (1968).
'21. |
Vieland / ., |
Kudman I., |
Journ. Phys. Chem. Solids, |
24, 437 |
(1963). |
'22. |
Braunstein |
R., Pankove |
J. I., Nelson H., Appl. Phys. |
Lett., 3, |
31 (1963). |
23.Phelan R. J., Calawa A . R., Rediker R. II., Keyes R. J., Lax B. Annl
Phys. Lett., 3, 143 (1963).
24.Galeener F. L., Melngailis I., Wright G. B., Rediker R. II., Journ. Annl
|
Phys., 36, 1574 (1965). |
11 |
25. |
Feinleib J., Groves S., Paul W., Zallen R., Phys. Rev., 131, 2070 (1963)- |
|
26. |
Fenner G. E., Journ. Appl. Phys., 34, 2955 (1963). |
|
Besson J, M ., Butler J. E., Calawa A. R., Paul W., Rediker R. II. Annl |
||
|
Phys. Lett., 7, 206 (1965). |
11 |
27. |
Ryan G. M ., Miller R. C., Appl. Phys. Lett., 3, 162 (1963). |
|
28. |
Meyerhofer D., Braunstein R ., Appl. Phys. Lett., 3, |
171 (1963). |
fo
Г Л А В А 11
ВОЗБУЖДЕНИЕ ЛЮМИНЕСЦЕНЦ ИИ И ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ
Для возбуждения люминесценции в полупроводниках необ ходима генерация высокой концентрации электронно-дырочных пар. Это может осуществляться электрически, путем оптического возбуждения и электронным пучком.
§ 1. ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ
Электрическое возбуждение является наиболее прямым мето дом возбуждения, поскольку при электролюминесценции осуще ствляется непосредственное преобразование электрической энер гии в энергию светового излучения. Кроме того, этот вид возбуж дения позволяет легко осуществлять модуляцию.
1. р — гг-Переход с положительным смещением
Положительное смещение позволяет обеспечить очень высо кую плотность электронно-дырочных пар вблизи р — и-перехода. Ток растет экспоненциально с напряжением, приложенным к р — п-переходу. Если внутреннее сопротивление диода незна чительно, то большая часть приложенного напряжения падает на переходе. В полупроводниковых лазерах обе области р- и тг-типа проводимости сильно легируются и таким образом внутреннее сопротивление сводится к минимуму.
В иижекциоппых лазерах на основе GaAs обычно достигается высокая эффективность электронной инжекции в p -область. Это обусловлено двумя факторами: 1) различием в положениях уров ней Ферми в двух зонах и 2) разницей в величине эффективного сужения ширины запрещенной зоны. Как будет показано ниже, оба этих фактора приводят к возникновению барьера для дырок.
На фиг. 11.1 изображена идеализированная диаграмма р — п- перехода, смещенного в пропускном направлении напряжением Vj = (Eg + £p)/g, как раз достаточным для начала инжекции электронов в область р-тыиа проводимости. При одинаковом леги ровании уровень Ферми в п-области заходит глубже в зону прово димости (малая эффективная масса), чем уровень Ферми в глубину
262 Глава 11. Возбуждение люминесценции и лазерного излучения
валентной зоны в p-области (большая эффективная масса). В та ком случае £п > \ ѵ. При очень низкой температуре и при таком
Ф и г . 11.1. Ишкекцнонная люминесценция в р — n-нереходе при величине прямого смещения Vj.
Ф и г . 11.2. Смещенный в прямом иаправлеиии р — «-переход, в котором
вызванное легированием эффективное сужение ширины запрещенной зоны в p-области больше, чем в «-области.
значении приложенного смещения Vj, что кает поток электронов в область p-типа, блокированы барьером, равным — \ ѵ.
gVj = Е е -f- £р, возни в то время как дырки
